Приближение промежуточного резонанса

ПРИБЛИЖЕНИЕ ПРОМЕЖУТОЧНОГО РЕЗОНАНСА [c.345]

Для резонансов, которые не являются ни узкими, ни широкими, можно усовершенствовать приближение узкого резонанса или бесконечной массы без увеличения объема численных расчетов. Наиболее известны два таких усовершенствования итерационный метод [74] и очень эффективное приближение промежуточного резонанса [75]. Так как приближение узкого резонанса обычно является хорошим для столкновений нейтронов с ядрами замедлителя, хотя не обязательно для столкновений с тяжелыми ядрами погло- [c.345]

Для быстрых реакторов сравнение теоретических и экспериментальных результатов затруднительно по нескольким причинам. Приближение узкого резонанса справедливо здесь для всех рассеивателей, а эффектами гетерогенности можно практически пренебречь из-за малого расстояния между топливными элементами. Однако имеется ряд сложностей, которые при расчетах тепловых систем имеют гораздо меньшее значение. Во-первых, топливо быстрого реактора содержит значительную часть деля-ш,ихся изотопов, для которых необходимо рассчитывать как резонансный захват, так и резонансное деление. Далее, становится важным вклад неразрешенных и р-резонансов, поскольку нейтроны имеют высокие энергии. Кроме того, при эт их условиях суш,ествует сильное перекрывание резонансных уровней. При достаточно высоких энергиях для изучения последнего эффекта можно использовать результаты разд. 8.3.9, а при низких энергиях резонансы отстоят один от другого достаточно далеко. Суш,ествует, правда, область промежуточного перекрывания, изучение которой сопряжено с трудностями. [c.363]

Предположим, что потери энер- учетом механических потерь в ГИИ обусловлены излучением волн кристалле (а), составляющие тока колеблющимся концом стержня. Та- преобразователя (б) кое излучение создает нагрузку— гл = — i 2Гк tg (Н/2), Л(о = сопротивление излучения на механической стороне. В случае излучения плоских волн сопротивление излучения чисто активно. Для простоты будем учитывать лишь активное сопротивление излучения i n = poi oSi. Поступая как и при вычислении (3.128), т. е. полагая v = —FIR , легко найти ток с помощью ур-ний (3.124). Опуская промежуточные выкладки, приведем приближенное выражение для тока вблизи резонансов сил стержня [c.85]

Расчеты работы [6.37] методом смешивания конфигураций позволяют описать с хорошей точностью энергии и ширины автоионизационных состояний атома магния и угловые распределения испущенных электронов. Расчеты использовали базисную систему состояний, построенных в приближении Хартри-Фока с замороженным остовом. Исследовались эффекты, возникающие из-за многоэлектронного взаимодействия. Расчеты показали, что в многофотонных спектрах имеются резонансные максимумы из-за резонансов с промежуточными связанными состояниями. Такие спектры качественно отличаются от спектра однофотонной ионизации. [c.159]

Релеевское и комбинационное рассеяние света обычно исследуется при использовании интенсивного монохроматического излучения с частотой, расположенной в области прозрачности кристалла. В этих условиях спектр рассеяния находится в области, далёкой от спектра люминесценции, и легко выделяется. Интенсивность рассеяния очень мала. Однако по мере приближения возбуждающей частоты к резонансу интенсивность рассеяния сильно возрастает. В резонансе релеевское и комбинационное рассеяния практически неотличимы (если не учитывать, что поглощение и испускание фотонов разделены между собой промежуточными процессами). Природа релеевского резонансного излучения с возбуждённого уровня, имеющего ширину 7, зависит от спектрального состава облучающего света. Если система облучается светом с непрерывным спектром в области 7, то имеет место резонансная люминесценция, т. е. происходит два независимых процесса поглощение и последующее испускание света со спектральным распределением, обусловленным шириной уровня квантовой системы 7. Если же система облучается монохроматическим светом шириной 70 <С 7, то испускаемая линия имеет ту же ширину 70 и форму, что и первичная. При этом поглощение и излучение представляют собой однофотонный когерентный процесс. Квантовая система помнит , какой фотон она поглотила. В этих условиях энергия квантовой системы в момент взаимодействия со светом не имеет определённого значения. Таким образом, при резонансной флуоресценции нельзя сказать, в каком состоянии, основном или возбуждённом, находится молекула. Как только квантовое состояние молекулы сделается определённым, например, при измерении в течение времени, малого по сравнению со временем жизни 1/7, излучаемая энергия, из-за короткого времени измерения (меньше 1/7), будет обладать шириной, не меньшей, чем естественная ширина 7. Итак, когда молекула в процессе поглощения и излучения находится в возбуждённом состоянии, оба процесса делаются независимыми и испускаемое излучение имеет естественную ширину. [c.19]

Многофотонные процессы, например двухфотонное поглощение и вынужденное комбинационное рассеяние, также могут быть довольно просто исследованы с помощью изложенного метода, если только существенные свойства атомных систем описываются эффективной двухуровневой моделью. Вообще эта модель является хорошим приближением, если виртуальные промежуточные уровни достаточно удалены от резонанса (см. 3.1). Взаимодействие этой эффективной двухуровневой системы с электромагнитными волнами должно теперь описываться модифицированным оператором взаимодействия, содержащим нелинейные члены по напряженности электрического поля. Если происходят только двухфотонные процессы, то оператор взаимодействия эффективной двухуровневой системы имеет следующую структуру [c.262]

Очевидно, что до тех пор, пока преобладают резонансы с / = О, можно достаточно хорошо предсказать средние значения резонансных параметров вплоть до промежуточных энергий нейтронов. При более высоких энергиях, где важную роль играют резонансы с / = 1, можно использовать более общее приближение, которое применимо также и для низкоэнергетических резонансов. В основе этого приближения лежит требование, чтобы средние резонансные параметры давали значения средних сечений, которые находятся в хорошем согласии с экспериментальными данными, в том числе в области неразрешенных резонансов. [c.331]

Когда для расчета Рр применяется рациональное приближение, так что должно использоваться уравнение (8.87) для потока нейтронов, то нет существенного различия между изучением гомогенных и гетерогенных систем. Можно использовать любой из описанных ранее методов для гомогенных систем. Например, интеграл в уравнении (8.87) можно оценить с помощью приближений узкого резонанса или бесконечной массы либо с использованием модели промежуточного резонанса. Все полученные ранее результаты для скоростей реакций и групповых сечений оказываются справедливыми, когда значение о р + а для гетерогенной сборки равно значению ДЛЯ гомогенной системы. Удобнее всего представить эти результаты через микроскопические сечения. Величина а,пр ОдУЫа аналогична микроскопическому сечению на ядро поглотителя, и она должна оставаться неизменной в эквивалентной гомогенной системе, если сохраняются групповые микроскопические сечения. Величина Отр + а часто обозначается Ор — эффективное микроскопическое сечение. [c.356]

ВОЙ V3( Xa). Однако частота Vj(X,j O), соответствующая частоте Уз(СХа), отличается по типу симметрии от той частоты молекулы, которая соответствует частоте v . Поэтому кривые V3( X.2) и Vj X O) близки друг к другу на всем протяжении и частоту V4 можно считать характеристической частотой группы СХ при любых значениях массы Wx- С другой стороны, в соответствии с вышеприведенным общим правилом частоты Vj( X.2) и не характеризуют колебаний отдельных групп, если (для некоторого т ) они имеют одинаковые значения. В этом последнем случае происходит резонанс, благодаря которому истинные частоты всей молекулы как целого, v, и имеют совсем другую величину. Таким образом, частоты Vj и v,2 являются характеристическими частотами валентных колебаний при малых и при больших значениях /Их. но теряют это свойство в промежуточной области. В то же время неоэходимо иметь в виду, что частота Vj (т. е. наибольшая полносимметричная частота) при малых относится к колебанию С — X [приближенно Vj( X.,). см. фиг. 65,а], а при больших Отх — к колебанию С — О (приближенно v ) обратная картина имеет место для частоты V.J. [c.219]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...